在实验室中，按常规使用传统的磁共振技术探测电子和核自旋的 大数(≥1023)。
可以测量单个电子和核的自旋的设备和技术有重要的应用场 合。例如，可以对于单个原子或分子进行磁共振实验，并能以很大的 精度测量局部环境(电和磁场)。此外，单电子或核自旋在量子计算 机中可以用作量子比特(qubit)。在这种计算机中可能需要单自旋测 量设备来初始化和测量单自旋量子比特。
发明的概述
本发明的第一方面是一种用于单自旋测量的电子设备，包括：
一个半导体基片，在半导体基片内至少引入一个给体原子，以产 生在给体原子的原子核处具有大的电子波函数的一个给体核自旋的 电子系统；
在基片上方的一个绝缘层；
在给体原子上方的绝缘层上的一个第一导电门，用于控制在给体 处的束缚电子态的能量；
在绝缘层上靠近第一导电门的一个第二导电门，用于在基片上产 生至少一个电子；
在使用中，单个电子束缚到给体上，给体原子弱耦合到在基片中 的至少一个电子上。对这些门进行偏置，以使只有在所说的至少一个 电子和给体的自旋处在允许移动的相互关系中的条件下，在基片中的 所说的这个至少一个电子能够移动到给体上；
安排应该是这样的：在设备中的电流的探测，或者甚至于是单个 电子的移动，构成了对单个自旋的测量。
通过按测量电容的方式探测该系统，例如通过使用单电子电容探 针，就可以探测到单电子的移动，并且可以将任何金属导线耦合到该 系统上，其中对于自旋极化的电子没有特殊的要求。按另一种方式， 通过单电子隧道晶体管电容电测技术可以探测电荷移动。
本发明的第一个例子是用于单电子自旋测量的一个电子设备，包 括：
一个半导体基片，在半导体基片内至少引入一个给体原子，以产 生在给体原子的原子核处具有大的电子波函数的一个给体核自旋的 电子系统；
在基片上方的一个绝缘层；
在给体原子上方的绝缘层上的一个A导电门，用于控制在给体处 的束缚电子态的能量；
在绝缘层上A导电门的任一侧的一个E导电门，用于在基片和绝 缘层之间的界面上产生自旋极化电子的储存区；
在使用中，给体原子弱耦合到自旋极化电子的两个储存区，两个 储存区有相同的极化状态，并且将要确定其自旋的一个单电子束缚到 给体上。对E导电门进行偏置，以使电流在它们之间流动，但只有给 体的自旋和储存区内的自旋极化状态相反才成。在这样一种情况 下，一次来自于储存区之一的一个电子可能结合与束缚电子相同的量 子状态(具有相反的自旋)，然后使给体离开，到达另一个储存区。 但是，当电子全在相同方向极化时，由于来自于储存区的电子不可能 进入和束缚电子相同的量子状态，所以没有任何电流流动。
在另一个例子中，有两个给体，“A门“定位在这两个给体中的每 个给体的上方，E门定位在两个给体之间。电子束缚到两个带正电的 给体上，这两个给体要分开，但又要相互充分接近，以便在它们之间 有可能实现电子迁移，或交换耦合。
在使用中，把一个逐渐加大的势能差加到两个A门上，在某个点 在能量方面非常有利于两个电子束缚到同一个给体上，但只有电子处 在相互单态才成。可以在外部探测到这个单态发出的信号，即当微分 偏置加到A门时在给体之间的电荷的移动。
本发明的另一个例子是用于单个核自旋测量的一个电子设备，包 括：
一个半导体基片，在半导体基片内至少引入一个给体原子，以产 生在给体原子的原子核处具有大的电子波函数的一个给体核自旋的 电子系统；
在基片上方的一个绝缘层；
在给体原子上方的绝缘层上的一个A导电门，用于控制在给体处 的束缚电子态的能量；
在绝缘层上A导电门的任一侧的一个E导电门，用于在基片和绝 缘层之间的界面上产生自旋极化电子的储存区。
其中，所有的电子自旋在同一方向极化，给体是具有自旋的一个 原子核，这个原子核通过超精细相互作用耦合到电子上。对E门进行 偏置，以使电流在它们之间流动，但只有核自旋一开始就和电子自旋 相反才成。这个过程涉及来自于储存区的电子，这个电子并且已和核 的自旋交换了它的自旋，从而使它的自旋和给体电子相反，并且能够 与之一起形成一个单态。安排应该是这样的：在设备中对于单电子移 动的探测构成了在给体上核自旋的测量。
按另一种方式，由于电子向给体的迁移和离开再一次涉及到两个 自旋的翻转，所以流过给体的电流保持核自旋极化状态，电流的通和 断取决于给体上核自旋的取向。
电子例如可通过在大磁场中的低温极化。
在绝缘层上的A门的任一侧的E导电门可以在基片和绝缘层之间 的界面上产生一个2维的电子气。
在使用中，可以对E门进行偏置，以使在给体原子的两侧只存在 |↓>电子。并且，可以对A门进行偏置，使得EF为在给体处的双电 子束缚态(D-态)的能量。
基质可以只包含自旋I＝0的原子核，例如主要由I＝0的同位素 构成的并且提纯到只含I＝0的同位素的第IV类半导体。Si对于半导 体基质来说是一个颇具吸引力的选择。给体可以是31P。
可以由在绝缘层的表面上形成图形的金属条形成这些门。在其上 方有门穿过的绝缘层中的一个台阶用于在给体原子附近定位门的电 场。
可以从这种测量中推论出一个指定自旋的系统的状态，其条件只 是在测量发生前，这个系统的自旋状态能量只发生绝热变化，这样就 可保证测量结果只由指定自旋的起始状态确定。
本发明的另一方面是在一个双电子系统中准备自旋状态的方 法，该方法包括如下步骤：
首先，操作A门，使第一自旋具有大于第二自旋的能量；
其次，向中间E门施加偏置，以接通两个电子之间的交换耦合。 随着交换耦合的增加，单个自旋指向向上的两个状态中的较低能态演 变成单态，这个单态在大的E处有最低的能量；
然后，使A门回到平衡，从而使基态就是一个严格的单态。
如果并且仅当起始的自旋态是(↓↑)，测量才产生用于单态的 结果。在测量以后，通过反向绝热操作的顺序，可使两个自旋返回到 它们的起始的状态。
如果第一自旋是未知的，那么就要对自旋依次进行两次测量，第 二次测量是从第一自旋的自旋翻转开始的。如果并且仅当在第一次测 量之前起始状态是(↑↑)，第二次测量才产生单态结果。
本发明的例子可以引入一个量子计算机中，量子计算机具有：
一个半导体基片，在半导体基片内至少引入一个给体原子，以产 生在给体原子的原子核处具有大的电子波函数的给体核自旋的电子 系统的一个阵列；
在基片上方的一个绝缘层；
在相应的给体原子上方的绝缘层上的A导电门，用于控制在给体 的电子和给体原子的核自旋之间的超精细相互作用的强度，并且因此 控制给体原子的核自旋的共振频率；
绝缘层上A导电门之间的一个J导电门，用于在相邻给体原子的 核自旋之间通、断电子的中间耦合；
其中，给体原子的核自旋是量子状态，或“量子比特“，通过有 选择性地向A门和J门施加电压，并且有选择地向基片施加交变磁 场，就可以量子信息存储在这些量子状态中并加以操作；
一个冷却装置，用于维持基片冷却到足够低的温度。在操作中， 设备的温度可以低于100毫开氏温度(mk)，典型的情况是在50mk的 范围。这个设备是无损耗的，因此在计算期间能够相当容易地维持在 低温状态。损耗来自于在计算机外部的门的偏置，以及由交变磁场引 起的涡流，并在极化期间，和在计算的开始和结束阶段的核自旋探测 到之时发生。这些效应决定了这种计算机的最小可操作温度；
一个恒定磁场源，它具有足够大的强度，从而可以破坏在给体处 电子的束缚态的两重自旋简并度。可以要求这个恒定磁场具有2个泰 斯拉的量级。这样强大的磁场可以从超导体产生；
冷却和磁场的组合可以保持电子只占据非简并的最低自旋能 级；
一个交变磁场源，该交变磁场具有足够大的力，可以翻转与这个 场共振的给体原子的核自旋，和一个向基片有选择地施加交变磁场的 装置；以及向A门和J门有选择地施加电压的装置；
E门可以与J门分开，或者E门可以加入J门中。
单电子隧道晶体管(SETT)是被开发出来测量小电荷和小电荷移 动的当前最灵敏的器件。SETT包含一个小的“岛形“电极，这个电极 定位在源极和漏极之间。仅当岛中的能级等于源极和漏极中的费米能 级时，从源极到漏极才有电流流动。当在可以穿过电子的岛上没有可 以利用的任何能级时，就要产生“库伦堵塞“。当这个岛极小，并且 当这个岛处在低温下时，SETT的灵敏度极大。
金属电子可以位于Si基片的顶部，所说的基片包含位于电子下 方的P给体。在给体之间的电荷移动改变了SETT岛的势能，因此改 变了SETT岛的电导。当对于这个门进行适当的偏置时，SETT的电导 就构成了一种测量，从这种测量并利用以上所给出的自变量就可以推 出电子或核自旋。
A门之一也可以是一个SETT岛。在以上讨论的设备用于测量和初 始化一个量子计算机中的自旋的情况下，可能需要多个SETT来同时 测量多个自旋。由于使用离开自旋平面的电极可以测量一个两维的自 旋阵列，并且阵列中的每个自旋都可由一个独立分开的SETT设备进 行独立地测量，所以用于自旋测量的电容耦合技术是极富魅力的。因 此，这种自旋测量方法非常适于未来的大规模的量子计算。
附图简述
现在参照附图描述本发明的例子，其中：
图1是弱耦合到电子自旋极化储存区的一个给体原子的示意图。 在图1a中，给体上的电子的极化方向和储存区中的电子的极化方向 相反。通过穿过单态(↑↓-↓↑>)的隧道效应，使电流可穿过给 体流动。在图1b中，给体上电子的极化方向和储存区中的电子的极 化方向相同，不可能有电流流动。
图2是弱耦合到电子自旋极化储存区的一个给体原子的示意图。 在这种情况下，在储存区中的电子和在给体上的电子的极化方向相 同。在图2a中，给体原子核上的自旋的极化方向和所有的电子的自 旋方向相反，这就允许通过来自于储存区的电子与给体原子核交换自 旋实现电流流动，从而达到图2b所示的情况。在图2b中，给体原子 核的自旋已经翻转，并且一个电子已经从储存区被传送到原子核，在 这里被反向极化成当前的电子。已经传送到核的电子通过与给体原子 核再次交换自旋可能由这里离开，到达另一个储存区。这就导致图2c 所示的情况，在这里一个电子已经离开左边的储存区到右边的储存 区，给体原子核已经翻转两次，恢复到它的起始状态。
图3是定位在一个金属势垒下边的一个半导体中的两个给体的示 意图，在金属势垒的上面定位用于探测这个自旋系统的金属门。A门 定位在给体的上方，而E门定位在两个给体之间。通过对给体上方的 A门进行适当的偏置，在能量方面变得非常有利于两个电子束缚到同 一个给体上，这个状态只可能是单态。因此，通过A门的势能的改变， 就可以探测到两个给体之间的电荷移动，并且利用探测结果可以推论 出电子的自旋。
图4是在一个磁场中一个双电子系统的能级随交换耦合E而变化 的曲线。虚线是未耦合的电子的自旋劈裂能量相等时的能级，实线则 是一个电子的自旋劈裂能量大于另一个电子的自旋劈裂能量时的能 量。箭头加上虚线则表示从|↓↑>态变为自旋单态|↑↓-↓↑> 的一个绝热步骤顺序。
图5是一个能级图，表示两个电子和两个原子核的耦合系统的16 个能级，用于每个原子核的超精细耦合常数相等的情况。图中对原子 核相对于电子的能级劈裂作了极大的夸张。在E＝0，4个最低的能级 对应于|↓↓>电子状态。在该耦合系统中，随着能量的增加，有两 个状态演变成三重态，有两个状态演变成单态。
图6是一个能级图，表示在测量前核自旋态的绝热变化过程，这 一变化过程是通过增加一个核自旋相对于另一个核自旋的对于电子 的超精细耦合程度而实现的。左边的核自旋状态确定了这个系统是否 演变成电子单态。
图7a是一个示意图，表示一个单电子隧道晶体管(SETT)的源 极、漏极、栅极、和岛区的安排。图7b表示当在岛区没有可以利用 的等于源极和漏极中的费米能级的能级时的库伦阻塞效应。当在岛区 中有等于源极和漏极中的费米能级的能级时，导通发生。
实现本发明的最佳方式
泡利不相容原理(两个电子只有具有相反的自旋才能占据相同的 量子状态)体现在由两个或多个电子构成的系统里。本发明的某些例 子依靠这个泡利不相容原理通过探测电荷进、出两个电子的系统的移 动来测量自旋。由于泡利不相容原理，两个电子的系统的能级根据自 旋是对齐的(三重态)还是相反的(单态)而有所不同。
为了清楚起见，下面的讨论只局限于在凝聚性物质系统中碰到的 最简单的两个电子的系统：束缚到单个正电荷(当这个正电荷是半导 体中的一个给体时，这个正电荷称之为D-中心)的两个电子的系统。 然而，应该说明的是，任何一个双电子系统都有类似的性质。
一般来说，只有D-中心的束缚态才是单态，在这里电子自旋是 反向的；自旋对齐的三重态是连续的能谱。在Si的特定的凝聚性物 质系统中，由两个束缚到一个P给体上的单态电子构成的D-中心的 束缚态能量是-1.7meV。
单电子自旋阀
图1表示的是用于单自旋测量的或许是最简单的概念性设备。单 个的给体原子1弱耦合到经自旋极化的电子2和3的两个储存区。例 如，可以在一个大的磁场(B)中，并且在低温(T)下极化这些电子。 将要确定其自旋的单电子4束缚到给体上。为了操作这个设备，使给 体D-中心的能量与储存区的费米能量(EF)相等，或者使给体D-中 心的能量与储存区的费米能量共振。由于经过给体的电荷迁移必然要 穿过单重D-态，所以只在给体上的自旋和储存区中的自旋极化状态 相反的条件下才有电流流动，如图1a所示的。当条件合适，来自于 一个储存区的一个电子可能变为与束缚电子相同的量子状态(具有相 反的自旋)，然后离开给体到另一个储存区。当电子都在相同方向极 化，没有任何电流流动，因为来自于储存区的电子不可能进入相同的 量子状态成为束缚电子，如图1b所示的。在该设备中，对于电流流 动的探测构成了给体上单电子自旋的测量。
这里假定：不存在任何机制能“翻转”起始与给体电子指向相向 的储存区电子的指向，因而这些电子可以占据D-中心并且横向通过 储存区之间。如果给体是具有自旋的一个原子核，这个原子核通过超 精细相互作用耦合到电子上，这种过程就可能发生，并且可以允许在 适宜的环境下测量核自旋。这个过程涉及到来自于储存区的并且和核 自旋发生交换的电子，使这个电子的自旋和给体电子的自旋相反并且 与之一起形成一个单态。在图2a中，所有的电子自旋都在同一方向 极化(再次地，在低T和大B的环境下进行)。现在，电流可以穿过 这个接合部的唯一条件是核自旋在起始时就和电子自旋相反。这个 “单个核自旋阀“说明，在类似于测量单电子自旋的设备的设备中是 如何测量通过超精细相互作用耦合到电子上的原子核的自旋的。
使用电容技术的单自旋测量
这些单自旋阀设备虽然已经说明过了，但仍有几个实际缺陷。尤 其是，它们需要极化电子自旋的储存区。如果这些储存区被自旋错误 的电子的微小污染，都将导致设备失灵。还有，需要储存区，可能极 大地限制了它们在某些应用中的价值。如果探测的是一个封闭的系 统，则这两种限制都不成问题，因而完全不需要往来于系统的自旋迁 移。如果用电容方法探测该系统，任何金属线都可耦合到系统上，对 于自旋极化的电子无特殊要求。
再次地，为了简单清楚起见，把讨论局限于双电子系统。现在考 虑束缚到两个带正电的给体上的两个电子，这两个电子相互分开又充 分靠近，以使在给体之间可能进行电子迁移或交换耦合。这些给体定 位在一个半导体5中势垒材料6的下方，在其上部定位用来探测自旋 系统的金属门，如图3所示。A门7定位在给体的上方，而E门8定 位在给体之间。
如果向两个A门施加一个电位差，这样一个系统就可测量自旋。 如果加上了这样一个电压，在某一点变为在能量上非常有利于两个电 子束缚到同一个给体上，即D-态。然而，如以上所述的，只在电子 是相互单态，D-束缚态才是可能的。通过单电子隧道晶体管电容电 测技术可以在外部探测这个单态发出的信号，即向A门加上一个微分 偏置时在给体之间的电荷移动。
用于测量的自旋态的准备
这个自旋探测方法能够区分一个双自旋系统的单态和三重态，但 不能测量各个自旋状态。如果对系统进行了适宜的准备，就有可能从 这一测量推论出一个指定自旋系统的状态。这里，“准备“的意思是 在测量发生之前对于自旋态能量进行绝热变化，以保证测量结果只由 一个指定自旋的起始状态确定。
如果电子的g因子对于电子的位置是敏感的，或者如果磁场B存 在梯度，则可以缓慢地改变电子自旋能量，所说的g因子是有关所加 的直流磁场和自旋能量劈裂的关联的系数。控制对于中间E门所加的 偏置，也控制了电子的交换耦合。
为了说明这个方法，考虑如图4所示的两个自旋，左或L及右或 R，L指向下方，R是待定的自旋，换言之从|↓？>开始。
首先，操作A门，以使自旋L的能量大于自旋R的能量，于是劈 裂了↑↓-↓↑简并度，使L(↓)R(↑)具有较低的能量。接下去， 接通在两个电子之间的交换耦合。随着交换耦合的增加，两个状态中 单个自旋向上的较低能量态演变成单态，它在大E的情况下将有最低 的能量。然后使A门回到平衡态，以使接地状态就是严格的单态。如 果并且仅当起始的自旋态是L(↓)R(↑)时，那么测量将得到用于 单态的结果。在测量之后，通过反向绝热操作的顺序就可以使这两个 自旋返回到它们的起始的状态。
如果自旋L的状态是未知的，那么要依次对自旋进行两次测量， 第二次测量要从对于自旋L进行自旋翻转开始。(由于A门控制自旋 的共振频率，所以可以有选择地使L自旋与一个外部AC磁场共振， 或者使L自旋的状态反转。)如果并且仅当在第一次测量之前起始状 态是L(↑)R(↑)，第二次测量才产生单态结果。对于R(↑)，不 管自旋L的起始状态是什么，都将得到两次测量之一的单态结果。
对于核自旋测量的绝热处理方法
如果电子通过超精细相互作用耦合到给体原子核，则核自旋态可 以确定电子自旋的测量结果。这是当交换相互作用允许具有相同能量 的电子的|↑>态和|↓>态重叠从而使共振的电子-原子核自旋 发生交换时实现的。在上述的这种情况下，交换可能发生在|↓↓> 和|↑↓-↓↑>能级发生交叉的时候。
在图5中，针对两个微区的超精细相互作用和塞曼能量(核和电 子自旋的劈裂能量)相等的情况，绘出了两个电子和两个核的耦合系 统的16个分开的能级随交换相互作用E而变的曲线。(在这个附图 中，为了清楚起见，核能级劈裂的幅度相对于电子能级劈裂幅度极大 地夸大了。)如果两个电子在起始时处在它们的基态(L(↓)R(↓))， 则两个最低能量的核自旋能级要变成单态，而两个最高能量的核能级 要变为三重态。
如果由于A门的偏置使核自旋的简并度遭到破坏，如图6针对电 子自旋所示的，这个系统是否变成单态完全由具有较大劈裂能量的核 自旋的起始自旋态决定。因此，对于耦合的电子-核自旋系统，一次 测量就可确定一个选定的核自旋的自旋态。在图6中，实线代表电子 能级随E的变化。虚线代表最低能量的耦合的电子-核能级随E的变 化。电子能级的情况如图4所示。
使用单电子隧道晶体管测量自旋态
单电子隧道晶体管(SETT)在当前是开发用来测量小电荷和小电 荷移动的最灵敏的器件。SETT包含一个定位在源极10和漏极11之间 的小型“岛状“电极9，如图7a所示。仅当岛区9中的能级等于源极 10和漏极11中的费米能级时，从源极10到漏极11才有电流流过， 如图7b所示。当在电子可以穿过的岛区上没有可以利用的能级时， 产生如图7c所示的“库伦阻塞“。当岛区9极小并且当该器件处在 低温时，SETT将极灵敏。
对于自旋探测，容易实现设计，其中包括如图3所示的3个门的 结构，其中的A门之一也是SETT的岛区。在上述的器件是用于测量 和初始化量子计算机中的自旋的情况下，可能需要多个SETT来同时 测量多个自旋。由于可以使用位于自旋平面外的电极测量自旋的一个 两维的阵列，并且该阵列中的每个自旋都可由一个独立分开的SETT 器件分开地测量，所以用于自旋测量的电容耦合技术是极富魅力的。 因而，对于自旋测量的这种处理方法非常适用于未来的大规模的量子 计算技术。
这样一种量子计算机可能包括一个Si的基片，在基片中在位于 表面下方200处引入给体原子31P的一个阵列。给体原子分开的距离 小于200。A导电门放在Si基片上方的SiO2上，每个A门都在一个 对应的31P原子的正上方。E导电门放在每个单元之间的绝缘层上。
给体原子的核自旋是用于存储和操作量子信息的量子状态或“量 子比特“。A门控制核自旋量子比特的共振频率，E门控制在相邻核 自旋之间的电子中间耦合。
在操作中，该器件冷却到T＝50mK的温度。还有，施加一个B＝ 2T的恒定磁场以劈裂两重的自旋简并度。组合的效果是，电子只占据 非简并的最低自旋能级。电子在整个计算过程中必须保持在零熵基 态。
在A门加到这个电子-给体系统的电场沿离开这个原子核的方向 移动了电子波函数包络，并且减小了超精细相互作用。靠近A门的给 体核自旋-电子系统像一个电压控制的振荡器那样发挥作用：可从外 部控制核自旋的进动，并且可以有选择地使自旋与外部施加的交变磁 场BAC＝10-3T发生共振，从而可以实现核自旋的任意旋转。
当给体充分相互靠近时，从电子自旋交换相互作用将产生两个给 体-电子自旋系统之间的耦合。当给体之间分开的距离约为100- 200时，将发生原子核之间的明显耦合。
对于两个电子的系统，交换相互作用降低了电子的单态(|↑↓ -↓↑>)相对于三重态的能量。但在一个磁场内，如果μBB＞2J， 则将要极化电子的基态。核单态|10-01>(异相180°的自旋)相对 于|10+01>(同相的自旋)的能量降低了。其它两个三重态高于和 低于这些状态。
当A门的电压不相等时，核自旋的单态和三重态不再是本征态， 当电压差足够大时，中心能级的本征态逼近|10>和|01>。
对于E门进行控制，再加上对于A门的控制并且施加BAC，足可以 实现在两个相邻的自旋之间的可控的旋转操作。A门和E门的动作， 再加上BAC，就可以实现用于量子计算的所有的可逆操作。
构成电子设备
用来构成这样的电子设备的材料必须几乎是完全无自旋的(I＝0 的同位素)并且是无电荷杂质的，以防止从中产生相移的涨落。必须 把给体引入到表面下方几百个的位置。最后，必须在表面上制作各 个门的图形，使门的横向尺寸和分开的距离小于100，门和它们下 方的给体对齐。以上所述的每一项都是在半导体生长和毫微米制造的 飞快发展的领域中的当前重大研究课题的焦点。该项研究直接面对的 问题就是用硅制造一个核自旋量子计算机。
合适的半导体材料的一个优秀的标志就是能够在它们中观察到 整个的和部分的量子霍尔效应。具体来说，以上概括的自旋探测技术 要求：对于电子要进行完全的自旋极化，使之成为导致霍尔效应按对 应于自旋间隙的整数进行量子化的一个条件。在高迁移率 CaAs/AlxGa1-xAsGs异质结结构中这个条件得到了很好地满足，在这种 异质结结构中已经证实了核自旋检测电路的正确性。但在这些材料中 没有I＝0的同位素，这就意味着，从它们当中制造一个电子设备是 不大可能的。对于Si/SixGre1-x异质结结构研究的最新进展导致完全 由第IV组元素构成的材料，这种材料的质量可以和GaAs异质结结构 相比拟。在这些材料中观察到部分的量子霍尔效应，并且自旋劈裂能 量完全可以分辨。在高质量的Si/SixGe1-x异质结结构上也制造出毫微 米结构。
虽然在这里受到限制的Si/SiO2界面和电子系统的质量低于外延 界面的质量，但在低温下还能清晰分辨自旋劈裂能量。SiO2中的势垒 高度比Si/SixGe1-x中的势垒高度大得多(3.3伏相对于约0.2伏)， 这在制造尺寸等于或小于100的毫微米结构中是一个根本性的优 点。电子穿过势垒材料的泄漏将导致从一个给体状态去除一个电子， 这是在量子计算机中先前未曾提到过的丢失相干性的一个源泉。因 此，这些电子在计算期间不得穿过这个势垒。还有，在具有大势垒高 度的设备中，E门在一个大的动态范围内改变交换相互作用的能力得 以改善。对于电子学应用正在开发的技术有可能产生这样一些结构， 它们既具有Si/SixGe1-x的高界面质量，又具有SiO2的较大的隧道势 垒。由于电荷的涨落和无序，如果要使用SiO2制造一个电子设备，则 有可能需要减小或消除SiO2中的松散的界面状态。
建立上述的电子设备的最明显的障碍是在势垒层的下方的Si层 中加进给体阵列。当前的半导体异质结结构是分层淀积的。δ掺杂技 术可产生位于材料中一个平面上的给体，给体在这个平面内是随机分 布的。想像中的这个电子设备要求：把给体放置成一个有序的阵列， 这使通过利用平板印刷术和离子注入法或通过集中淀积法产生阵列 极其困难。当前正在开发的使用超高真空扫描隧道显微镜在平面上放 置单个给体的方法很可能成为用来定位给体阵列的侯选方法。这种处 理方法已被用来在一个Si表面上放置Ga。在放置给体后的一个需要 解决的问题是在表面上生长高质量的Si层。
因为在阵列内部的给体分开的距离必须小于200才能使电子自 旋之间实现明显的交换耦合，所以门的尺寸必须小于100；当然， 如果E门正向偏置以减小给体之间的势垒，那么，分开的距离就可以 较大一些。此外，这个门必须准确对准在它们下方的给体。扫描探测 平板印刷技术有可能在曝光位于表面上的门的图形之前检测在表面 下方的给体的位置。例如，可以使用一个扫描式近场显微镜来探测在 不使光阻材料曝光的一个波长范围内P给体的光致发光特性。在P探 测和适当定位探头后，用不同的光波长使光阻材料曝光。门的“定制 图形”已证明是必要的，可用于补偿在给体阵列的放置过程中发生的 不规则性或缺陷。
面对这种电子设备的开发的许多技术问题和面对常规电子产品 的下一代产品的问题是类似的；因此，为了克服这些障碍已经作出了 巨大的努力。
本领域的普通技术人员都将明白，在不偏离已经广泛描述的本发 明的构思或范围的条件下可以对特定实施例中表示的本发明进行一 系列变化和改进。因此，认为本发明的实施例在所有方面都是说明性 的，而不是限制性的。